of 27 /27
1 Teoretická fyzika – Základy speciální teorie relativity Michal Lenc – podzim 2012 Obsah Teoretická fyzika – Základy speciální teorie relativity ...................................................1 1. Princip relativity..................................................................................................2 1.1 Galileiho princip relativity ......................................................................................2 1.2 Události, interval .....................................................................................................3 1.3 Lorentzova transformace .........................................................................................4 1.4 Einsteinův princip relativity ....................................................................................4 1.5 Relativistická kinematika ........................................................................................5 1.6 Hybnost a energie ...................................................................................................5 1.7 Více o intervalu .......................................................................................................7 2. Příklady relativistických jevů ..............................................................................7 2.1 Aberace světla .........................................................................................................7 2.2 Comptonův rozptyl .................................................................................................9 2.3 Dopplerův jev ....................................................................................................... 10 2.4 Vstřícné svazky ..................................................................................................... 12 3. Čtyřvektory ....................................................................................................... 13 3.1 Základní pojmy ..................................................................................................... 13 3.2 Lorentzova grupa .................................................................................................. 14 3.3 Čtyřrychlost a čtyřzrychlení .................................................................................. 16 3.4 Princip nejmenšího účinku .................................................................................... 17 4. Náboj v elektromagnetickém poli ...................................................................... 19 4.1 Čtyřrozměrný potenciál a účinek ........................................................................... 19 4.2 Invarianty elektromagnetického pole ..................................................................... 21 4.3 Pohyb náboje v konstantním homogenním poli ..................................................... 22

Základy speciální teorie relativity

  • Upload
    others

  • View
    7

  • Download
    0

Embed Size (px)

Citation preview

Page 1: Základy speciální teorie relativity

1

Teoretická fyzika – Základy speciální teorie relativity

Michal Lenc – podzim 2012

Obsah Teoretická fyzika – Základy speciální teorie relativity ...................................................1

1. Princip relativity ..................................................................................................2

1.1 Galileiho princip relativity ......................................................................................2

1.2 Události, interval .....................................................................................................3

1.3 Lorentzova transformace .........................................................................................4

1.4 Einsteinův princip relativity ....................................................................................4

1.5 Relativistická kinematika ........................................................................................5

1.6 Hybnost a energie ...................................................................................................5

1.7 Více o intervalu .......................................................................................................7

2. Příklady relativistických jevů ..............................................................................7

2.1 Aberace světla .........................................................................................................7

2.2 Comptonův rozptyl .................................................................................................9

2.3 Dopplerův jev ....................................................................................................... 10

2.4 Vstřícné svazky ..................................................................................................... 12

3. Čtyřvektory ....................................................................................................... 13

3.1 Základní pojmy ..................................................................................................... 13

3.2 Lorentzova grupa .................................................................................................. 14

3.3 Čtyřrychlost a čtyřzrychlení .................................................................................. 16

3.4 Princip nejmenšího účinku .................................................................................... 17

4. Náboj v elektromagnetickém poli ...................................................................... 19

4.1 Čtyřrozměrný potenciál a účinek ........................................................................... 19

4.2 Invarianty elektromagnetického pole ..................................................................... 21

4.3 Pohyb náboje v konstantním homogenním poli ..................................................... 22

Page 2: Základy speciální teorie relativity

2

4.4 Adiabatický invariant ............................................................................................ 26

1. Princip relativity

1.1 Galileiho princip relativity

Princip relativity říká, že fyzikální zákony mají stejný tvar ve všech inerciálních

souřadných soustavách. Inerciální soustava je definována tak, že se v ní volná částice

pohybuje rovnoměrným přímočarým pohybem, musí tedy být vzájemný pohyb dvou různých

inerciálních soustav rovnoměrný přímočarý. Galileiho princip relativity předpokládá vztah

mezi časem a prostorovými souřadnicemi v soustavě K a /K (ta má se soustavou stejně

orientované souřadné osy)

/ / /, ,t t r r V tτ ρ= + = + +rrr r (1.1)

přitom obvykle ztotožníme počátek odečítání času a prostorových souřadnic, tj. pokládáme

0 , 0τ ρ= =rr . Porovnání druhého Newtonova pohybového zákonu v soustavách K a /K

2 2 /

/ / /2 / 2

d d, , ,d d

r rm F r t m F r tt t

r rr rr r (1.2)

vede po dosazení (1.1) do druhé rovnice v (1.2) k podmínce transformace síly

/, , .F r t F r V t t r r rr r (1.3)

Jestliže síla splňuje podmínku (1.3), vyhovuje pohybová rovnice daná druhým Newtonovým

zákonem Galileiho principu relativity. Je tomu tak například vždy, závisí-li síla na vzdálenosti

částice od nějakého silového centra (nebo od jiné částice). Ale také například Lorentzova síla

v homogenním elektrickém a magnetickém poli by vyhovovala Galileovu principu relativity,

pokud by se pole transformovala podle vztahu

/ /0 0 0 0 0, .E E V B B B= + × =

r r r r r r (1.4)

Pole se ale ve skutečnosti (jako řešení Maxwellových rovnic) transformují jako

/ /0 0 0 0

00 2

0 0/ /0 02 2 2 2

, ,

, .1 1

E E B B

V EBE V B cE B

V c V c

P P P P

r r r r

r rrr r rr r

(1.5)

Podívejme se, jak se při Galileiho transformaci chová vlnová rovnice

2 2 2 2

2 2 2 2 2

1 0 .c t x y z

ψ ψ

ð (1.6)

Page 3: Základy speciální teorie relativity

3

Pro jednoduchost předpokládejme, že se soustava /K pohybuje vůči K podél osy x . Je pak

/ / 2 2

/ / 2 / 2

/ /

/ / /

2 2 2 22

2 / 2 / 2 / /

,

2 .

x tx x x x t x x

x t Vt t x t t x t

V Vt x t x t

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂= + ⇒ =

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂= + = − + ⇒ ′∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

∂ ∂ ∂ ∂= + −

∂ ∂ ∂ ∂ ∂

(1.7)

Máme tedy pro d´Alembertův operátor v pohybující se soustavě jiný výraz než v původní

soustavě, a mohli bychom tedy principiálně odlišit privilegovanou inerciální soustavu v klidu.

1.2 Události, interval

Základním pojmem pro úvodní úvahy o Einsteinově principu relativity je událost (pro

jednoduchost na chvíli dvě prostorové dimenze potlačíme), charakterizovaná časem t a bodem

na ose x, kdy a kde k události došlo. Hodnoty samozřejmě závisí na volbě souřadné soustavy.

Připomeňme si známou situaci, kdy poloha bodu v rovině je charakterizována kartézskými

souřadnicemi x a y. Hodnoty závisí na poloze počátku a na orientaci os souřadné soustavy.

Vezmeme-li však čtverec vzdálenosti dvou bodů

( ) ( )2 222 1 2 1 ,l x x y y= − + − (1.8)

zjistíme snadno, že je ve všech kartézských soustavách stejný. Transformační rovnice mezi

soustavami K a /K jsou

/ / / /cos sin , sin cos .x a x y y b x yϕ ϕ ϕ ϕ (1.9)

Einstein předpokládal, že rychlost šíření světla ve vakuu 1=299792 458msc − je ve všech

inerciálních souřadných soustavách stejná. Potom pro dvě události, spojené šířením světla ve

vakuu (např. první událostí je emise nějakého fotonu, druhou událostí absorpce tohoto fotonu)

platí (první člen je čtverec součinu rychlosti a doby šíření, ten musí být přirozeně roven

druhému členu, což je čtverec vzdálenosti, kterou světlo urazilo)

( ) ( ) ( ) ( )2 22 22 2 / / / /2 1 2 1 2 1 2 20 , 0 .c t t x x c t t x x− − − = − − − = (1.10)

V zobecnění pak nazveme veličinu

( ) ( )2 22 22 1 2 1s c t t x x= − − − (1.11)

čtvercem intervalu mezi (libovolnými) dvěma událostmi.

Všimněme si, že invariance (1.8) vzhledem k transformaci (1.9) vychází ze vztahu 2 2cos sin 1ϕ ϕ+ = . Vztah (1.11) se od (1.8) odlišuje znaménkem minus místo plus, budeme

tedy hledat transformaci, která vychází ze vztahu 2 2cosh sinh 1ψ ψ , tedy

Page 4: Základy speciální teorie relativity

4

/ / / /cosh sinh , sinh cosh .c t c c t x x c t xτ ψ ψ ξ ψ ψ= + + = + + (1.12)

Snadno vidíme, že transformace (1.12) ponechává výraz pro čtverec intervalu (1.11)

invariantní.

1.3 Lorentzova transformace

Zatímco úhel ϕ v (1.8) má jasný geometrický význam, musíme fyzikální význam úhlu

ψ teprve najít. Téměř vždy předpokládáme ztotožnění počátku odečítání času i prostorových

souřadnic ve všech inerciálních soustavách, tedy položíme v (1.12) 0cτ ξ . Ať se nyní

pohybuje soustava /K (a tedy i její počátek / 0x ) vůči soustavě K rychlostí V. Potom máme

z (1.12) s označením V cβ

2 2

1tanh cosh , sinh1 1

xV ct

βψ ψ ψβ β

= = ⇒ = =− −

(1.13)

a výsledný vztah pro Lorentzovu transformaci (přidáme dva dosud potlačené rozměry geo-

metrického prostoru)

/ / / /

/ /

2 2, , , .

1 1c t x x V tc t x y y z zβ

β β

(1.14)

1.4 Einsteinův princip relativity

Pro infinitezimálně blízké události můžeme psát interval jako

2 2 2 2 2 2d d d d ds c t x y z (1.15)

a Lorentzovu transformaci jako

/ /

/ // /

2 2

d d d dd , d , d d , d d .1 1

Vc t x x V tcc t x y y z zβ β

+ += = = =

− − (1.16)

Požadavek, aby rovnice vyjadřující fyzikální zákony byly invariantní vzhledem k Lorentzově

transformaci, nazýváme Einsteinovým principem relativity.

Vždy jsou uváděny dva klasické příklady na použití vztahu (1.14) – kontrakce délek a

dilatace času. V soustavě K je podél osy x v klidu měřítko, jehož dvě rysky mají v této

soustavě souřadnice 1 2,x x . Vzdálenost (klidová) rysek je tedy 0 2 1x x x∆ = − . Vzdálenost v

soustavě /K je (souřadnice jsou určovány ve stejném čase / /1 2t t )

/ / / 22 1 0 1 .x x x x β (1.17)

Protože vzdálenost zjišťovaná v pohybující se soustavě je menší než vzdálenost v klidové

soustavě, mluvíme o kontrakci délky. Nyní předpokládejme, že se v soustavě /K odehrají v

Page 5: Základy speciální teorie relativity

5

časech /1t a /

2t v jediném místě / / / / / /1 2 1 2 1 2, ,x x y y z z dvě události (interval mezi událostmi

je tedy / /0 2 1t t t∆ = − . V soustavě K je interval mezi těmito událostmi

02 1 2

.1

tt t tβ

(1.18)

Časový interval zjišťovaný v soustavě, vůči které se soustava, kde se události odehrály

v jednom místě prostoru je delší, mluvíme proto o dilataci času. Je důležité uvědomit si

přesný význam počítaných veličin a tedy i pojmů „kontrakce délek“ a „dilatace času“.

1.5 Relativistická kinematika

Pro rychlost ( / / /d d , d dv r t v r t r r r r ) dostaneme z rovnice (1.16) transformační

vztahy

/ 2 / 2/

/ 2 / 2 / 2

1 1, , .

1 1 1y zx

x y zx x x

v vv Vv v vv V c v V c v V c

β β

(1.19)

Vztah pro transformaci rychlosti odvodíme také následující úvahou. Mějme v soustavě /K

částici, která se pohybuje konstantní rychlostí u, tedy platí pro ni / /x u t . Z hlediska

vnějšího pozorovatele v soustavě K dostaneme podle (1.14)

2 /// / / / 2

2 2 2 2

1, .

1 1 1 1

V u c tu V tx V t t V x cx tβ β β β

(1.20)

pro rychlost v soustavě K máme pak

2 .1x

x u Vvt uV c

+= =

+ (1.21)

Velikost této rychlosti už nemůže překročit velikost rychlosti světla a pro u c dostáváme

přirozeně xv c .

1.6 Hybnost a energie

Při odvození výrazů pro hybnost a energii částice hmotnosti m musíme vycházet z již

známé invariantní veličiny – to je interval (1.15). Ten můžeme použít pro konstrukci

invariantního účinku pro volnou částici, který by pro malé rychlosti přecházel do klasického

tvaru. Vezměme tedy za základ rozměrově správný a úměrný hmotnosti invariantní výraz

d .b

a

S m c s (1.22)

Použijeme-li pro parametrizaci časovou souřadnici, dostáváme

Page 6: Základy speciální teorie relativity

6

2

2 2 2 22d d 1 d .

b

a

tb

at

vS mc c t r mc tc

rr (1.23)

Porovnáním se standardním výrazem db

a

t

tS L t tak dostáváme pro Lagrangeovu funkci

2

221 .vL mc

c

r (1.24)

Hybnost a energii získáme obvyklým postupem

2

2 2

2 2

, .1 1

L m v L mcp E v Lv vv v

c c

rr rr rr r (1.25)

Pro malé rychlosti přechází výraz pro hybnost na klasický tvar p m vr r a pro energii

dostáváme z prvních dvou členů rozvoje odmocniny

2 21 .2

E mc m v r

Často se vztahy (1.25) pro hybnost a energii chápou jako nárůst hmotnosti částice s rychlostí.

Vhodnější je ale považovat hmotnost za charakteristickou vlastnost částice a vztah (1.25)

prostě říká, že vztah mezi rychlostí a hybností je složitější než v nerelativistické aproximaci.

Snad nejslavnější fyzikální rovnicí je (uvažujme částici v klidu)

2 .E m c= (1.26)

Představme si nějaké atomové jádro hmotnosti M, jako celek v klidu. Oddělíme-li postupně

jednotlivé nukleony a vzdálíme tak, že jejich interakci lze zanedbat, zjistíme, že rozdíl energií

2 ,aa

E M m c ∆ = −

∑ (1.27)

kde sčítáme hmotnosti všech volných nukleonů, je obecně nenulový. Je-li rozdíl kladný, lze

rozštěpením jádra energii získat, je-li záporný, lze složením lehčích jader do těžšího jádra

energii získat. Používáme-li pro popis jevů důsledně fyzikální terminologie, nemůže dojít

k filosofickým diskusím o přeměně hmoty na energii či naopak.

S pomocí veličin energie a vektoru hybnosti vyjádříme celkovou energii E a kinetickou

energii T

2 2 2 4 2 2 2 2 4 2, .E p c m c T E mc p c m c mc= + = − = + −r r (1.28)

V limitních případech má výraz pro kinetickou energii tvar

Page 7: Základy speciální teorie relativity

7

2

2 2, .2pT mc T T mc T p cm

⇒ ≈ ⇒ ≈r r= ? (1.29)

1.7 Více o intervalu

Mějme dvě události popsané v inerciální soustavě K souřadnicemi ( )1 1,t rr a 2 2,t rr .

Události jsou spojeny časupodobným intervalem a druhá událost nastala později než první

2 22 22 1 2 10 , 0 , .s c t r t t t r r rr r r r

Ukážeme, že pořadí událostí vidí stejně pozorovatelé ve všech inerciálních soustavách. Osu x

zvolíme jako společnou osu soustavy K a soustavy /K , která se vůči K podél této osy

pohybuje rychlostí V . Lorentzova transformace (1.16) je

( ) ( )/ / / / / /, , , .c t c t x x x V t y y z zγ β γ∆ = ∆ + ∆ ∆ = ∆ + ∆ ∆ = ∆ ∆ = ∆

Máme

/ 0 .c t c t x c t rγ β γ r

Poslední nerovnost plyne z toho, že interval je časupodobný, předposlední nerovnost z toho,

že odečítáme větší hodnotu, protože vždy 1β a x rr .

Jsou-li události spojeny prostorupodobným intervalem a druhá událost nastala

v soustavě K později než první, můžeme najít takovou soustavu /K , kde druhá událost

nastane dříve než první. Zvolíme společnou osu x tak, aby na ní ležely prostorové souřadnice

obou událostí a její orientaci tak, aby 2 1 0x x x . Potom máme

2 22 2 0 , 0 , 0 ,s c t x t x

Takže c t x . Lorentzova transformace dává

/ 1 , 1 .xc t c t x c tc t

γ β γ β β β

Pro všechny soustavy /K s 1 1β β je pak opravdu / / /2 1 0t t t .

2. Příklady relativistických jevů

2.1 Aberace světla

Při pozorování hvězd ze Země se projevuje (mimo jiné) to, že Země obíhá kolem

Slunce. Na obrázcích je znázorněn jev aberace světla, který se nejvíce projeví v bodech A a C,

Page 8: Základy speciální teorie relativity

8

zatímco paralaxa se nejvíce projeví při pozorování v bodech B a D. Když světelný paprsek od

hvězdy S vstupuje do tubusu v bodě T1, je okulár v místě O1 tak, aby při posunutí tubusu

vlivem pohybu Země byl v poloze O2, kde zachytí uvažovaný paprsek. Hvězda se ovšem jeví

v poloze S*. Obecný výraz pro transformaci složek vektoru rychlosti máme vztah (1.19)

/ 2 / 2/

/ 2 / 2 / 2

1 1, , .

1 1 1y zx

x y zx x x

v vv Vv v vv V c v V c v V c

β β

(2.1)

Sledujeme-li šíření světelného paprsku v rovině x y ( / 0z zv v= = při vhodné volbě úhlů θ

resp. /θ , tj. sin , cosx yv c v cθ θ= =− resp. / / / /sin , cosx yv c v cθ θ= = − )

/ 2/

/ /

cos 1sinsin , cos ,1 sin 1 sin

θ βθ βθ θβ θ β θ

(2.2)

dostaneme po podělení výrazů ve (2.2) vztah mezi úhly v soustavě spojené se zdrojem

vysílajícím paprsek /K a soustavě spojené s detektorem přijímajícím paprsek K (tubus

dalekohledu), která se vůči /K pohybuje rychlostí V− podél osy x

/

2 /

sintg .1 cosβ θθ

β θ+

=−

(2.3)

Page 9: Základy speciální teorie relativity

9

Pro / 0θ = dostaneme z (2.3)

2tg 1 sin .θ β β θ β= − ⇒ = (2.4)

Na obrázku je případ / 0θ = nakreslen. Pro pohyb Země kolem Slunce je maximální velikost

aberace rovná 20,5". Jestliže neleží směr ke hvězdě v rovině ekliptiky, pozorujeme zdánlivou

polohu hvězdy jako elipsu s velkou osou 41", jak je vidět na dalším obrázku.

2.2 Comptonův rozptyl

Podél osy x dopadá foton rentgenového záření s energií ωh na elektron v klidu, po

rozptylu pokračuje odchýlen od původního směru o úhel θ a s nižší energií /ωh . Zákony

zachování nám dají (pohyb se děje v rovině)

2 / 2 2 2 4

/ /

,

cos cos , 0 sin sin .

mc p c m c

p pc c c

ω ω

ω ω ωθ ψ θ ψ

+ = + +

= + = −

h h

h h h (2.5)

Page 10: Základy speciální teorie relativity

10

Po kratším výpočtu (vyloučením „nepotřebných“ neznámých p a ψ) dojdeme k výslednému

známému vztahu pro rozdíl vlnových délek ( 2k cω π λ h )

( )/ 21 cos , ,C C m cπλ λ λ λ θ λ∆ = − = − =

h (2.6)

kde Cλ je konstanta – Comptonova vlnová délka.

2.3 Dopplerův jev

Dopplerův jev je pozorovaná změna energie fotonu (frekvence vlnění /ω ), emitovaného

zdrojem, který se sám pohybuje rychlostí V podél osy x vůči laboratorní soustavě

("pozorovateli") K (v ní je pozorována frekvence vlnění ω ). Soustava spojená se zdrojem je /K . Uvažujme rovinnou vlnu s vlnovým vektorem v rovině x y . Například polohy míst

s danou intensitou vlny musí určit stejně pozorovatelé v obou soustavách, pouze jim přiřadí

různé souřadnice a frekvence, ale fáze vlny je relativistický invariant. V našem případě

píšeme rovnost fází jako

/ /

/ / / /cos sin cos sin .x y x yt tc c c c

ω θ θ ω θ θ − − = − −

(2.7)

Úhel mezi směrem šíření vlny a směrem pohybu zdroje (tj. osou x) jsme označili θ .

Dosadíme-li do (2.7) ze vztahu pro Lorentzovu transformaci (1.14), dostáváme

/ / / /

/ / / / /

2 2

1 cos coscos sin sin .1 1

x y x yt tc c c c

β θ θ βω θ θ ω θβ β

− − − − = − − − − (2.8)

Porovnáním členů u /t dostaneme vztah vyjadřující Dopplerův jev

2 2

/ /11 cos cos 2 .

1 cos 2β βω ω ω β θ θ

β θ−

= ≈ + + − (2.9)

Page 11: Základy speciální teorie relativity

11

Klasický Dopplerův jev (bez členu u 2β ) je rozdíl ve frekvenci přibližujícího se ( 0θ = ) a

vzdalujícího se (θ π= ) zdroje, relativistický Dopplerův jev (člen u 2β ) pozorujeme pro

2θ π= . Porovnáním členů u /x dostaneme vztah vyjadřující aberaci světla, ale s jiným

značením a jinou situací (zde se pohybuje soustava spojená se zdrojem, v 2.1 se pohybovala

laboratorní soustava).

Pokud budeme uvažovat o vzájemném pohybu zdroje a detektoru po společné přímce,

můžeme si představit diagram na obrázku (nemusí se jednat jen o světlo, může jít třeba o

zvukové vlnění). V obrázku je znázorněn světelný kužel, po kterém by se z bodu O šířily

světelné paprsky. Protože na osách máme souřadnice x a ct a pro světlo máme interval2 2 2 2 0s c t x , je úhel površek kužele s osami roven 45 . Naopak přímky znázorňující

pohyb zdroje OE a detektoru OA musí svírat s osou c t úhel menší jak 45 , jejich rychlost je

menší jak rychlost světla. Úsečka EA svírá s osou c t úhel mnohem menší než 45 , jde-li o

zvukovou vlnu, nebo úhel právě 45 , jde-li o elektromagnetické vlnění. Máme tedy pro

rychlosti signálu, zdroje a detektoru

, , .A E E AS Z D

A E E A

x x x xc v vt t t t

Rychlosti počítáme tak, že kladné jsou při vzdalování zdroje a detektoru. Když se zdroj a

detektor potkají v O, zapne se signál. Vypnutí signálu po uplynutí jedné periody nastane u

zdroje v bodě E a detektor je zaznamená v bodě A. Vlastní čas, který uplynutí periody

odpovídá je pro zdroj a detektor dán vztahy

Page 12: Základy speciální teorie relativity

12

2 2 2 2 2

2 2 2 2 2

OE 1 ,

OA 1 .

Z E E E Z

D A A A D

t x c t v cc

t x c t v cc

τ

τ

(2.10)

Poměr frekvencí je převrácenou hodnotou poměru period

2 2

2 2

1.

1ZD Z E

Z D A D

v cf tf t v c

ττ

Poměr časových údajů získáme úpravou

1 ,1

D SA E D A Z E ES

A E A E A Z S

v cx x v t v t tct t t t t v c

takže

2 2

2 2

11 .1 1

ZD SD

Z Z S D

v cv cff v c v c

(2.11)

Pro všechny rychlosti malé ve srovnání s rychlosti světla (zvukové vlny) dostáváme klasický

vztah pro Dopplerův jev – při vzdalování ( 0, 0Z Dv v ) vnímaná frekvence klesá, při

přibližování ( 0, 0Z Dv v ) vnímaná frekvence roste

1 .1

D SD

Z Z S

v cff v c

B

(2.12)

Pro světlo ( Sc c ) můžeme (2.11) přepsat na

1 1 .1 1

D D Z

Z Z D

f v c v cf v c v c

(2.13)

Vezme teď v úvahu vztah pro skládání rychlostí (1.21) a pro vzájemnou rychlost zdroje a

detektoru máme

2 .1

Z D

Z D

v vvv v c

Roznásobením výrazů ve (2.13) a dosazením relativní rychlosti dostáváme vztah

1 ,1

D

Z

f v cf v c

(2.14)

který přirozeně souhlasí se vztahem (2.9) pro 0θ .

2.4 Vstřícné svazky

Při srážce dvou částic (řekněme elektronu a positronu) může vzniknout nová částice.

Spočtěme maximální hmotnost vzniklé částice.

Page 13: Základy speciální teorie relativity

13

(a) Na elektron v klidu dopadá positron s kinetickou energií 2 4 2 2 2T m c p c mc= + − .

Zákony zachování dávají

2 2 4 2 2 2 4 2 2 , 0 ,mc m c p c M c P c p P+ + = + + = (2.15) takže (pro 2T mc? )

2 22 .M c mc T≈ (2.16) (b) Čelně se srážejí elektron a positron stejné energie. Ze zákonů zachování pak

2 4 2 2 2 4 2 2 2 4 2 2 , ,m c p c m c p c M c P c p p P+ + + = + − = (2.17) takže (opět pro 2T mc? )

2 2 .M c T≈ (2.18) Pro kinetickou energii v LEP T ≈ 200 GeV a klidovou energii elektronu 2mc ≈ 500 keV jde o

vskutku propastný rozdíl v dosažitelné maximální hmotnosti částice vytvořené při srážce

elektronu s positronem.

3. Čtyřvektory

3.1 Základní pojmy

Při značení se budeme jednak řídit Einsteinovou konvencí (přes stejné indexy nahoře i

dole se sečítá), jednak latinské indexy budou nabývat hodnot pro časoprostorové veličiny (0,

1, 2, 3), řecké indexy hodnot pro prostorové veličiny (1, 2, 3). Naneštěstí tato domluva bývá i

opačná.

Nejprve definujeme podstatné tenzory. Metrický tenzor a jednotkový tenzor jsou

1 0 0 0 1 0 0 00 1 0 0 0 1 0 0

, .0 0 1 0 0 0 1 00 0 0 1 0 0 0 1

i k ki k ig g δ

− = = = − −

(3.1)

Snadno vidíme, že platí

.l k ki l ig g δ (3.2)

Úplný antisymetrický pseudotensor 4. řádu je definován pomocí vztahů

( ) ( )012301231 , 1 .i k l m

i k l mε ε ε ε= = − (3.3)

Čtyřvektory souřadnic události (kontravariantní a kovariantní) zapisujeme jako

( ) ( ) ( ) ( )0 1 2 30 1 2 3, , , , , , , , , .i

ix x x x x c t r x x x x x c t r= = = = −r r (3.4)

Pomocí metrického tenzoru převádíme složky kontravariantního vektoru na složky

kovariantního vektoru a naopak

Page 14: Základy speciální teorie relativity

14

,k i i ki i k kx g x x g x= = (3.5)

(s Einsteinovou sumační konvencí). Interval pak můžeme psát jako

( )2 2 2 2 2 2 .i i k iki i k i ks x x g x x g x x c t x y z= = = = − + + (3.6)

Věnujme se na chvíli trojrozměrnému eukleidovskému prostoru. Tam máme polární a axiální

vektory. Při záměně orientace kartézských souřadných os se změní zápis vektoru průvodiče

( )( ) ( ) ( ) ( ) ( ) .r x i y j z k x i y j z k= + + = − − + − − + − −r rr r r rr (3.7)

Definujeme operaci zrcadlení jako

/ ˆ .r P r r= = −r r r (3.8)

Pro vektor rychlosti máme tedy

( ) /

/ˆdd d dˆ, .

d d d d

P rr r rv v P v vt t t t

= = = = = − = −

rr r rr r r r (3.9)

Pro vektor úhlové rychlosti ale

( ) ( )/ / /ˆ .r v , P r v r v r vω ω ω ω= × = = × = − × − = × =r r r rr r r r r r r r (3.10)

Vektory, které se při zrcadlení transformují stejně jako průvodič, se nazývají polární a

vektory, které se transformují stejně jako úhlová rychlost, se nazývají axiální. Obecně

zavádíme ve trojrozměrném prostoru axiální vektor jako pseudovektor duální k

antisymetrickému tenzoru

3

, 1

1 .2

C C , C A B A B C A Bα α β γ β γ β γ β γ γ ββ γ

ε=

= = − ⇔ = ×∑r r r

(3.11)

Ve čtyřrozměrném prostoročase jsou duálními antisymetrický tenzor 2. řádu s

antisymetrickým pseudotenzorem 2. řádu a antisymetrický pseudotenzor 3. řádu s vektorem

* *1 .2

i k i k l m i k l i k l ml m mA A , A Aε ε= = (3.12)

3.2 Lorentzova grupa

Setkali jsme se s již s Lorentzovou transformací. Tato transformace je jednou

z transformací, tvořících Lorentzovu grupu. Tak jako se skalární součin vektorů

v trojrozměrném eukleidovském prostoru nemění při transformacích z grupy rotací, nebude se

skalární součin čtyřvektorů měnit při transformacích z Lorentzovy grupy. Přibližně můžeme

říci, že Lorentzova grupa obsahuje rotace v trojrozměrném prostoru, Lorentzovy transformace

a různé operace inverse. Transformaci budeme popisovat pomocí transformační matice Λ (v

zápisu pomocí matic je horní index řádkový a spodní sloupcový)

Page 15: Základy speciální teorie relativity

15

/ / .i i i kkx x x , x x x→ = Λ → = Λ (3.13)

Skalární součin čtyřvektorů je definován jako

, .i k ii i kx y x y g x y (3.14)

Lorentzova transformace je lineární zobrazení, které zobrazuje prostoročas sám na sebe a

které zachovává skalární součin

/ / .m n l i m k i kl m l m i k i kg x x g x x g x xΛ Λ (3.15)

Podmínka pro invarianci skalárního součinu je tedy

.l ml m i k i kg gΛ Λ = (3.16)

Jsou-li Λ a Μ Lorentzovy transformace, jsou také 1−Λ a Λ Μ Lorentzovy transformace, což

snadno odvodíme

( ) ( ) ( ) ( )

( ) ( )

1 1 1 1 ,

.

r s r sl mi k l m r s r si k i k

r sl m r s l mi k l m i k r s l m i k r s i k

g g g

g g g g

− − − −= Λ Λ Λ Λ = Λ Λ

= Μ Μ = Λ Λ Μ Μ = Λ Μ Λ Μ (3.17)

Lorentzovy transformace tvoří grupu. Grupa má čtyři podmnožiny, charakterizované

signaturou determinantu a 00Λ , neboť

( ) ( ) ( )32 22 0

0 01

det 1 , 1 .j

j =

Λ = Λ − Λ =∑ (3.18)

Máme

00

00

00

00

: det 1 , sgn 1 , ,

: det 1 , sgn 1 , ,

: det 1 , sgn 1 , ,

: det 1 , sgn 1 , .

s

st

t

L I LL I LL I L

L I L

+ ++ +

+ +− −

− −+ +

− −− −

Λ = Λ = ∈

Λ = − Λ = ∈

Λ = Λ = − ∈

Λ = − Λ = − ∈

(3.19)

Speciální Lorentzova grupa je tvořena transformacemi s det 1Λ = a 00sgn 1Λ = . Speciální

Lorentzova grupa obsahuje identickou transformaci, další podmnožiny jsou charakterizovány

prvky Is (prostorová inverse), It (časová inverse) a Ist (časoprostorová inverse), definovanými

pomocí vztahů

( ) ( )( ) ( )

( ) ( )

0 0

0 0

0 0

, ,

, ,

, .

s s

t t

s t s t

I x x I x x

I x x I x x

I x x I x x

α α

α α

α α

= = −

= − =

= − = −

(3.20)

Se speciální Lorentzovou grupou je spojena grupa komplexních matic druhého řádu s

determinantem, rovným jedné, platí ( ) ( ) 23,1 2,SO SL C Z= .

Page 16: Základy speciální teorie relativity

16

Například matici Lorentzovy transformace (1.14) ( tanhψ β ) nebo matici rotace

kolem osy z o úhel ϕ zapíšeme jako

cosh sinh 0 0 0 0sinh cosh 0 0 0 0

0 0 1 0 0 0 1 00 0 0 1 0 0 0 1

ψ ψ γ γ βψ ψ γ β γ

Λ

(3.21)

nebo

1 0 0 00 cos sin 0

.0 sin cos 00 0 0 1

ϕ ϕϕ ϕ

Λ

Zkrácené značení

2

1,1

vc

β γβ

(3.22)

je velmi časté a budeme jej také používat. Dalším velmi častým postupem bude užití výrazu

pro interval s parametrizací podle času

2 2 2 2d d d 1 d d .cs c t r c t tβγ

r (3.23)

3.3 Čtyřrychlost a čtyřzrychlení

Definujeme čtyřvektor rychlosti přirozeným způsobem jako

d , , , 1 .d

ii i i

ix vu u u us c

γ γ = = =

r (3.24)

Slovem přirozeně míníme, že máme automaticky zajištěno, že jde o čtyřvektor a prostorová

část je úměrná časové změně polohy. Obdobně přirozeně definujeme čtyřvektor zrychlení

2

2

d d , 0 .d d

i ii i

iu xw u ws s

= = = (3.25)

Podívejme se na relativistický popis pohybu s konstantním zrychlením. V souřadné soustavě

spojené s částicí K , kde okamžitá rychlost částice je samozřejmě 0v = (soustava nemusí být

inerciální) máme

( ) ( )21,0 ,0 ,0 , 0, ,0 ,0 ,i iK Ku w a c= = (3.26)

kde d da v t je obyčejné zrychlení. V obecné souřadné soustavě je rychlost podle (3.24)

( )1, ,0,0 .iu γ β= (3.27)

Page 17: Základy speciální teorie relativity

17

Všimněme si, že pro stanovení čtyřrychlosti jsme mohli také použít vztah i i kk Ku uΛ s maticí

Λ ze (3.21)

0

1

2

3

0 0 10 0 0

.0 0 1 0 0 00 0 0 1 0 0

uuuu

γ β γ γβ γ γ β γ

Protože se jedná o zrychlený pohyb, není tento jednoduchý postup pro výpočet čtyřvektoru

zrychlení použitelný, protože nejde o přechod mezi inerciálními soustavami. Musíme tedy

provést přímý výpočet podle definice (3.25) a s čtyřvektorem rychlosti (3.27). S uvážením

3

2 2

d d dd d d

v vv vt c t c tγ γ γ

dospějeme k výrazu

2

d,1,0 ,0 .

di v

wc t

γγ β (3.28)

Po malé úpravě (z rovnosti i ii K K iw w w w= ) dostáváme

2

2

d .d

1

v at v

c

=

(3.29)

S počátečními podmínkami 0 00 , 0v x= = dostáváme řešení

22

21 1 .

1

a t c a tv , xa ca t

c

= = + − +

(3.30)

Zpočátku ve shodě s klasickými výrazy 2, 2v at x a t , po delší době se ale rychlost

limitně blíží k rychlosti světla v c a trajektorie částice je blízká dráze světelného paprsku

x c t .

3.4 Princip nejmenšího účinku

Účinek musí být invariantní a co nejjednodušší. Nabízí se integrál podél světočáry.

Abychom dostali pro účinek známý nerelativistický výraz, musíme konstantu úměrnosti zvolit

rovnu m c− , tedy

Page 18: Základy speciální teorie relativity

18

2

22d 1 d .

b

a

tb

at

vS m c s m c tc

= − = − −⌠⌡

∫ (3.31)

Lagrangeova funkce a hybnost jsou

2

22 2

2

1 , .1

v L m vL m c pc v v

c

∂= − − = =

∂−

rrr (3.32)

Hamiltonova funkce je pak

2

2 2 2 4

2

2

.1

m cH p v L p c m cvc

= ⋅ − = = +

r r (3.33)

Z předchozích rovnic (3.32) a (3.33) vidíme, že

2

2 , .H v c p Hp vc H p

r rr rr

(3.34)

Pohybové rovnice dostaneme z variačního principu

( )1 2 d dd , d d d d ,

d

dd d .d

i kbi ki k k

i k ka

bb

bk k k kk k a

aa

g x xS m c s s g x x u x

s

uS mc u x mcu x mc x ss

δδ δ δ δ δ

δ δ δ δ

= − = = =

= − = − + ⌠⌡

∫ (3.35)

Odsud pak

d 0 , .d

i

i ii

u Sp mcus x

∂= = − =

∂ (3.36)

Čtyřvektor hybnosti definujeme jako časupodobný vektor (čtverec velikosti je kladný)

2 2, ,i ii

Hp p p p m cc

= =

r (3.37)

a čtyřvektor síly jako prostorupodobný vektor (je kolmý na časupodobný vektor hybnosti)

2 2 2

d , , 0 .d 1 1

ii i

ip f v fg g ps c cβ β

⋅ = = = − −

r rr (3.38)

Čtverec velikosti čtyřvektoru síly je

2 2 2

2 2 2

1 0 .iig g f v c f

c c v

r r

Hamiltonova - Jacobiho rovnice volné částice je z (3.37)

Page 19: Základy speciální teorie relativity

19

2 2 2 2

2 2 2 22

1, .i ki k

S S S S S Sg m c m cx x c t x y z

∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂= − + + = ∂ ∂ ∂ ∂ ∂ ∂

(3.39)

4. Náboj v elektromagnetickém poli

4.1 Čtyřrozměrný potenciál a účinek

Elektromagnetické pole popisujeme pomocí čtyřrozměrného potenciálu

, , , ,iiA A A A

c cφ φr r

(4.1)

kde φ je skalární a Ar

vektorový potenciál. Pomocí derivací iA vytvoříme antisymetrický

tensor druhého řádu

.k ii k i k

A AFx x

(4.2)

Dimense prostoročasu je čtyři, má tedy tensor i kF šest nezávislých složek. Snadno se

přesvědčíme, že jsou to složky dvou trojrozměrných třírozměrných vektorů Er

a Br

, které jsou

v třírozměrném zápisu dány vztahy

, .AE B At

φrr r rr r

(4.3)

Tensor elektromagnetického pole má pomocí Er

a Br

vyjádření

0 00 0

, .0 0

0 0

x y z x y z

x z y x z yiki k

y z x y z x

z y x z y x

E c E c E c E c E c E cE c B B E c B B

F FE c B B E c B BE c B B E c B B

− − − − − − = = − − − − − −

(4.4)

K účinku volné částice přidáme člen závislý na elektromagnetickém poli – nejjednodušším

invariantním výrazem obsahujícím čtyřvektor iA je skalár d iiA x . Vezmeme tedy jako účinek

d d .b

ii

a

S mc s e A x (4.5)

Parametrizujeme-li integrál pomocí souřadnice času, dostáváme

2

221 d .

b

a

t

t

vS mc e A v e tc

φr r

(4.6)

Ukážeme odvození pohybových rovnic jak ve čtyřrozměrném, tak třírozměrném zápisu. Pro

variaci ds jsme již odvodili vztah ve (3.35), tj. d d iis u xδ δ= , takže variací (4.5) dostáváme

Page 20: Základy speciální teorie relativity

20

d d d

d d d .

bi i i

i i ia

bbi i k

i i i i kaa

S mcu x e A x e A x

mcu e A x m c u e x A e A x

δ δ δ δ

δ δ δ

(4.7)

Infinitesimální změny potenciálu rozepíšeme

d d ,k ii ki kk i

A AA x A xx x

δ δ

a parametrizujeme integrál pomocí elementu ds (tedy d dk kx u s ), dostáváme tak

dd .

d

b

bi k ii k ii i i ka

a

u A AS mcu e A x mc e u x ss x x

δ δ δ

(4.8)

Variační princip nám tak dává jak výraz pro zobecněnou hybnost

,i i ip mc u e A (4.9)

tak pohybovou rovnici

d .d

ki k ii k

u A Amc e us x x

(4.10)

Pomocí tensoru pole (4.2) resp. jeho kontravariantních složek i k i l k ml mF g g F můžeme

(4.10) zapsat jako

d .d

ii k

kumc e F us

(4.11)

Odvození pohybových rovnic z (4.6) vychází z Lagrangeovy funkce

2

221 .vL mc e A v e

cφ= − − + ⋅ −

r r (4.12)

Je pak

( ) ( )

2,

1L mv e A p e Av

d d p Ap e A e e v Ad t d t t

β∂

= + = +∂ −

∂+ = + + ⋅∇

r r rrr

rrr rrr r

a

( ) ( ) ( ) .L e A v e e v A ev A er

φ φ∂= ∇ ⋅ − ∇ = ⋅∇ + × ∇× − ∇

r r rr r r r rr r rr

Dosazením do Lagrangeovy rovnice dostáváme

Page 21: Základy speciální teorie relativity

21

( )d .d

p e E v Bt

= + ×r r rr (4.13)

Zopakujme důležité vlastnosti čtyřvektorů rychlosti a zrychlení

( )d d d1 0 0 ,d d d

i ii i i i

i i i ii

x uu u u u u u u ws s x

= ⇒ = ⇒ = ⇒ = = (4.14)

Čtyřvektor rychlosti je časupodobný, čtyřvektor zrychlení prostorupodobný. Pro časupodobný

čtyřvektor hybnosti máme

20 , , , .i i iip mu p p m c m v p p m cγ γr r

(4.15)

Při časové inversi t t je 0 0p p a p pr r . Má-li zůstat pohybová rovnice (4.13)

nezměněna, musí pak být E Er r

a B Br r

. Ze vztahu (4.3) pak pro potenciály musí být

φ φ a A Ar r

. Při prostorové inversi r rr r je opět 0 0p p a p pr r

. Má-li zůstat

v tomto případě pohybová rovnice (4.13) nezměněna, musí pak být E Er r

a B Br r

. Ze

vztahu (4.3) pak pro potenciály musí být opět φ φ a A Ar r

. Vidíme, že pokud jde o

diskrétní transformace, je invariance zachována pouze při současném působení časové a

prostorové inverse. Je to pochopitelné, uvážíme-li, že čtyřvektory mají časupodobné i

prostorupodobné složky.

Přidáme-li ke čtyřvektoru iA čtyřrozměrný gradient libovolné funkce, tensor

elektromagnetického pole se nezmění

2 2

0

.k iik k ii k k k i k i k k i

A Af f f fF A Ax x x x x x x x x x144424443

Této vlastnosti říkáme kalibrační invariance. Nezmění se ani pohybová rovnice náboje v poli,

protože příslušný člen v účinku je

d d d .

bb b

i ii ii

a aa

e f b e f a

fe A x e A x e fx

14243

4.2 Invarianty elektromagnetického pole

Pole je popsáno antisymetrickým tensorem i kF . Podle (3.12) k němu můžeme vytvořit

duální tensor * 12

ik ik l ml mF Fε= . Máme tedy možnost vytvořit dva invariantní výrazy (skaláry

vzhledem k transformacím z Lorentzovy grupy)

Page 22: Základy speciální teorie relativity

22

*inv , inv .i k i ki k i kF F F F (4.16)

Ve vyjádření tensorů pomocí vektorů pole podle (4.4) pak máme

2 2 2 inv , inv .c B E E Br r r r

(4.17)

Vztah (4.17) má důležité důsledky. Pokud v nějaké soustavě platí 0 0 0E Br r

, můžeme vždy

najít inerciální soustavu, kdy buď 0Er

(pokud je 2 2 20 0 0c B E

r r ) nebo 0B

r (pokud je

2 2 20 0 0c B E

r r ) Naopak, platí-li v nějaké soustavě 0 0 0E B

r r , můžeme vždy najít inerciální

soustavu, kde budou obě pole rovnoběžná.

4.3 Pohyb náboje v konstantním homogenním poli

Konstantním polem nazýváme pole, které se s časem nemění. Homogenní pole má pak

v celém prostoru stejný směr i velikost. Elektrické pole intenzity Er

získáme ze skalárního

potenciálu1

,E rφr r

(4.18)

magnetické pole indukce Br

z vektorového potenciálu2

1 .2

A B rr r r

(4.19)

K vektorovému potenciálu můžeme přidat gradient libovolné funkce. Například pro pole

0,0,B Br

přičtením nebo odečtením gradientu funkce 2f x y B dostáváme potenciály

0, ,01 1, ,0 .2 2 ,0,0

A B xA B y B x

A B y

rr

r

Výraz 2 4 2 2m c p cE budeme nazývat kinetickou energií3.

Uvažujme nejprve pohyb v elektrickém poli, v jehož směru orientujeme osu x a který

se odehrává v rovině x y . S pohybovými rovnicemi (tečka je derivace podle času t )

1 grad gradE r E r E

r r rr r .

2 rot div grad 2B r B r B r Br r r rr r r .

3 Přesnější by bylo jako kinetickou energii nazývat 2 4 2 2 2m c p c m cT , tedy celkovou energii bez

potenciální energie (výraz daný odmocninou) s odečtením klidové energie ( 2mc ). Naše volba však vede

k užitečným zkrácením řady výrazů.

Page 23: Základy speciální teorie relativity

23

, 0x yp e E p& &

a počátečními podmínkami

00 0 , 0x yp p p

dostáváme

0, .x yp e E t p p t (4.20)

Kinetická energie je

22 4 2 2 20 ,m c p c c e E tE E (4.21)

kde jsme označili 0 0E E . Podle vztahu (3.34) máme pro složky rychlosti

22 220

2 22 20 0

d d,d d

yx p cp c c px c e E t yt tc e E t c e E tE EE E

a integrací těchto rovnic dostáváme

220 0

2200 0 0

220 0

,

ln ln .

c e E tx

e E

ce E t c e E tp c p cye E e E ce E t c e E t

E E

E EE E

(4.22)

První vyjádření pro y použijeme pro výraz 0exp e E y p c , druhé pak pro

0exp e E y p c . Sečtením obou výrazu a podělením dvěma dostaneme

22

0

0 0

cosh .c e E te E y

p cE

E

Dosazením do výrazu pro x dostáváme rovnici trajektorie

0

0

cosh 1 .e E yxe E p cE

(4.23)

Pro 20 mcE a 0 0p m v a

2

0 0cosh 1 1 2e E y m v c e E y m v c dostáváme přirozeně

z nerelativistické teorie známou parabolickou trajektorii

20

.2

e Ex ymv

Nyní budeme počítat pohyb v homogenním magnetickém poli, v jehož směru

orientujeme osu z . Pohybová rovnice je

Page 24: Základy speciální teorie relativity

24

.p ev Brr r&

Z toho že 0v p ev v Brr r r r& hned vidíme, že se zachovává kinetická energie

2d 0 .

dcp v p

t pr r r& &r

E EE

Pohybovou rovnici si tedy můžeme přepsat na

2

ddv ev B

c t

r rrE (4.24)

nebo ve složkách

, , 0 ,x y y x zv v v v vω ω & & & (4.25)

kde

2

.ec BωE

(4.26)

Pro komplexní proměnnou w x i y získáme kombinací prvních dvou rovnic v (4.25)

0 exp ,tw i w w v i tω ω α && & &

kde 0tv a α jsou reálné konstanty. Oddělíme-li reálnou a imaginární část, dostáváme

0 0cos , sin .x t y tv v t v v tω α ω α (4.27)

Ze (4.27) vidíme, proč jsme konstantu označili 0tv – je to velikost rychlosti v rovině kolmé ke

směru magnetického pole. Rovnice (4.27) integrujeme a dostáváme

0 0sin , cos ,x x a t y y a tω α ω α (4.28)

kde

0 02 .t t tv v pa

ec B e Bω

E (4.29)

Integrace poslední z rovnic v (4.25) dává

0 0 .zz z v t (4.30)

Je tedy pohyb v homogenním magnetickém poli pohybem po kruhové spirále, v případě

0 0zv pohybem po kružnici poloměru a v rovině 0z z . V případě malých rychlostí bude

mít trajektorie stejný tvar, pouze ve (4.29) dosadíme nerelativistické výrazy, tedy

0ta mv e B .

Nakonec rozebereme pohyb ve zkřížených (tj. navzájem kolmých) elektrických a

magnetických polích. Viděli jsme, že relativistické výrazy pro pohyb v elektrickém poli

Page 25: Základy speciální teorie relativity

25

nejsou příliš jednoduché, budeme proto řešit úlohu v nerelativistické aproximaci. Osu z

orientujeme opět podél magnetické indukce a rovinu y z volíme tak, aby v ní ležel vektor

elektrické intenzity. Pohybová rovnice

mv e E v B r rr r&

je pak ve složkách

, , .y zm x e y B m y e E e x B m z e E && & && & && (4.31)

Třetí rovnici v (4.31) můžeme hned integrovat

20 0 .

2z

ze Ez t v t z

m (4.32)

Kombinací prvních dvou rovnic ve (4.31) dostaneme

d , .d y

e e Bx i y i x i y i Et m m

ω ω & & & &

Řešení homogenní rovnice pro proměnnou w x i y & & & známe z předchozího případu, řešením

nehomogenní rovnice je konstanta yE B , takže

exp .yEx i y a i t

Bω α & &

Oddělení reálné a imaginární části a následná integrace rovnic vede na

0 0sin , cos .yEa ax x t t y y tB

ω α ω αω ω

(4.33)

Konstanty zvolíme tak, aby se částice v čase 0t nacházela v počátku. Potom

20sin , cos 1 , .

2y z

z

E e Ea ax t t y t z t v tB m

ω ωω ω

(4.34)

Označíme-li složku rychlosti podél osy x v čase 0t jako 0xv , je parametr a dán vztahem

0 x ya v E B . V rovině x y je průmět trajektorie

0

0

sin sin ,

cos 1 1 cos .

x y

x y

v Ex t t t

Bv E

y t tB

ω ω ωω ω

ω ωω ω

(4.35)

Při 0 0xv je to rovnice cykloidy (obrázek c). Pohyb nabité částice ve zkřížených polích je

docela pozoruhodný, srovnáme-li orientaci elektrického pole a střední hodnoty rychlosti

0, 0 , .y zx y z z

E e Ev v v v tB m

Page 26: Základy speciální teorie relativity

26

Z těchto hodnot také vidíme meze platnosti nerelativistického přiblížení. Uvažujeme-li jen

pohyb v rovině x y , je podmínkou

.yE c B=

U pohybu ve směru osy z zase záleží na době, po kterou se částice bude pohybovat.

4.4 Adiabatický invariant

Z obecné Hamiltonovy teorie můžeme odvodit existenci tzv. adiabatických invariantů,

které při pomalých změnách podmínek pohybu zůstávají konstantní. Při pohybu v téměř

homogenním magnetickém poli je adiabatickým invariantem

1 d ,2 tI P r

πr rÑ (4.36)

kde integrační křivkou je průmět trajektorie (kružnice) v rovině kolmé k magnetickému poli a

tPr

je průmět zobecněné hybnosti do této roviny. Dosazení t tP p e Arr r

(vektorový potenciál

volíme takový, že leží celý v této rovině) do (4.36) dává

1 d d .2 2t

eI p r A rπ π

rr r rÑ Ñ

Orientace kružnice je po směru hodinových ručiček pro 0e B a proti směru hodinových

ručiček pro e B . Stokesova věta4 proto dává pro druhý integrál hodnotu 2 2e B r , kde r je

4 Vzorec Stokesovy věty d rot dC SV V nτ σr rr rlÑ předpokládá, že vnější normála ke křivce C , tečna

τr k této křivce a normála nr k ploše S tvoří pravotočivou soustavu.

Page 27: Základy speciální teorie relativity

27

poloměr kružnice (podle (4.29) tr p e B ), zatímco hodnota prvního integrálu je tr p .

Adiabatický invariant je tedy

2

.2

tpIe B

(4.37)

Při adiabatické změně magnetické indukce se proto mění příčná složka hybnosti jako C B ,

kde C je kladná konstanta. Této skutečnosti je s výhodou užito například při udržování

vysokoteplotního plazmatu uvnitř daného objemu. Je-li v centrální části indukce poměrně

malá a k okrajovým částem se zvyšuje, máme pro podélnou složku hybnosti

2 2 2 2 .l tp p p p C B rr

V oblasti silného pole se pohyb podél siločáry zastaví a obrátí zpět. Opačná situace, kdy jsou

nabité částice uvolňovány v oblasti silného pole a pohybují se do oblasti slabšího pole je

využita ve spektrometrech k vytváření téměř rovnoběžných svazků.